Пластинки постоянной

Видно, что Jyx=0 и Jyz=f> из-за симметрии пластинки относительно плоскостей х=0 и z=0. Таким образом, выбранная ось действительно является главной. Третья главная ось однозначно определяется двумя найденными, будучи перпендикулярна им обеим. Проверим, что ось Z действительно является главной. Имеем:

Равенства JZX—Q, Jzy=Q обусловливаются симметрией пластинки относительно плоскости г = 0.

ваются статическими моментами площади пластинки относительно осей Оу и Ох ').

Мы видели, что при движении одной пластинки относительно другой, ей параллельной, сила трения F пропорциональна градиенту скорости G жидкости в зазоре между пластинами. Кроме того, естественно считать, что сила трения равномерно распределена повеем участкам

ДВЮкенйе этого слой. Таким образом, йаЖдый лежащий ниже слой ускоряется слоем, расположенным выше и двигающимся быстрее, и, наоборот, тормозит его движение, так же как этот нижний слой сам тормозится в результате залета в него молекул слоя, расположенного еще ниже. При этом предполагается, что внешние силы поддерживают движение одной пластинки относительно другой с постоянной скоростью и движение каждого слоя газа также будет отличаться пос гоянством скорости во времени. Каждый слой будет двигаться равномерно, поскольку сила трения о ниже расположенный слой, тормозящий его движение, уравновешивается силой трения о выше расположенный слой, двигающийся быстрее.

При таких условиях наклонного просвечивания получается (при повороте пластинки относительно оси 1 интерференционная картина с порядками полос

Обозначим момент инерции массы элементарной пластинки относительно оси, проходящей через центр тяжести пластинки перпендикулярно плоскости механизма, через dQ. Тогда выражение момента М\ элементарных инерционных сил шатуна относительно оси поршневой втулки будет

Расчёты узлов трения на основе гидродинамической теории смазки*. Элементы расчёта движения наклонной пластинки относительно плоской поверхности. Начальные условия расчёта следующие: ось Ог, проекцией которой на фиг. 27 является точка О, выбрана так, что она совпадает с линией мгновенного пересечения пластинки с плоскостью Ох. и] и Й2 — координаты точек, которые являются проекциями сбегающей и набегающей кромок пластинки. B = bz—Ъ\ — проекция длины пластинки на направление движения.

Фиг. 27. Схема движения наклонной пластинки относительно плоской поверхности.

конструкции пластинки припаяны к корпусу. Особенностью конструкции являются наклонное расположение пластинки относительно канавки корпуса и наличие положительного угла наклона режущей кромки X.

Фиг. 41. Смещение пластинки относительно оси зенкера.

Рассмотрим изгиб пластинки постоянной толщины h распределенной нагрузкой <7 (х, у), дей-

Круглые сплошные пластинки постоянной толщины h, радиуса г

Кольцевые пластинки постоянной толщины Л, внутреннего радиуса rlt наружного радиуса г.

Круглые сплошные пластинки постоянной толщины h, радиуса т

Кольцевые пластинки постоянной толщины Н, внутреннего радиуса г,, наружного радиуса г.

•-----• предельные на пластинки постоянной толщины — Расчетные формулы 276, 277, 279

При'движении по паре непрерывных частотных функций в процессе трансформации системы в зонах их взаимной интерференции наблюдается характерная инверсия форм колебаний, когда происходит взаимный обмен качественными признаками, характеризующими формы колебаний, между собственными движениями, соответствующими одной и 'другой частотным функциям. На рис. 6.2 'это иллюстрируется изменением рисунков узловых линий плоской прямоугольной консольно защемленной пластинки постоянной тол-

Рис. 6.5. Спектр реальной прямоугольной пластинки постоянной толщины

На рис. 6.5 показан спектр собственных колебаний реальной консольной прямоугольной пластинки постоянной толщины, который экспериментально определен до частоты 17500 Гц. Формы колебаний этой пластинки с указанием соответствующих собственных частот размещены в таблице эталонных форм. Здесь удобно проследить за некоторыми закономерностями, сопутствующими искажению эталонных форм. Искажение эталонных форм при трансформации эталонной пластинки в реальную вызывается, прежде всего, появлением связанности деформаций изгиба в продольном и поперечном направлениях. Сильные искажения возникают тогда, когда две исходные формы имеют близкие частоты и перестают быть, в силу появляющейся связанности деформаций по двум направлениям, ортогональными при переходе от эталон-

(I н б — прямоугольные пластинки постоянной толщины; в — круглая пластинка, закрепленная в центре

41. Кемпнер М. Л., Ступина Н. Н. Колебания круглой пластинки постоянной толщины с несимметричными относительно центра граничными условиями. — Труды МИИТа, 1975, вып. 476, с. 95—100.

В большинстве работ, посвященных теории больших прогибов, рассматриваются оболочки и пластинки постоянной толщины при упругих деформациях. В этих работах использованы вариационные методы (метод Бубнова—Галеркина, метод Ритца и др.) [76, 80, 104]. Для решения при нагрузках различного вида и граничных условиях необходим большой объем вычислений. Разложение функции прогиба в ряд и удержание ограниченного числа членов приводит к потере точности. Для расчета пологой оболочки переменной толщины при произвольной осесимметричной нагрузке следует применять численные методы. В настоящем параграфе алгоритм расчета строится на методе интегральных уравнений. Параметры упругости полагаются переменными, что позволяет в дальнейшем использовать это решение для рассмотрения упруго-пластического состояния материала диска.